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J.-L. Le Gouët
enregistrement sélectif en longueur d’onde. Dans le paragraphe 4 sont discutées des
applications où des hologrammes monochromatiques sont enregistrés à différentes longueurs
d’onde. La dimension temporelle est introduite dans le paragraphe 5 et les potentialités en
termes de traitement optique spectro-temporel sont présentées dans le paragraphe 6.
Nous laisserons de côté la propriété de sélectivité de Bragg qui, dans le cas de
l’holographie en volume, permet de réaliser une certaine discrimination spectrale [I]. Celle-ci
repose sur un filtrage en longueur d’onde interférentiel lié à l’épaisseur du réseau enregistré
dans le matériau photosensible.
2. ENREGISTREMENT DU CHAMP
Lors de l’enregistrement d’un hologramme conventionnel, un point r d’un matériau
photosensible est éclairé par les champs monochromatiques objet et référence a(r) et b(r). La
gravure effectuée en ce point est proportionnelle au produit a(r>b*(r). Le signal émis par ce
point, lorsqu’il est interrogé par un champ de lecture c(r), est proportionnel à a(r)b*(r)c(r)
(figure 1.a). Cette expression reflète le caractère local de l’émission, dans l’espace des
positions : le signal émis au point rest fonction de l’enregistrement effectué en ce point.
Figure 1 : Holographie conventionnelle, source monochromatique (a). Holographie spectro-spatiale dans un
matériau sélectif en fréquence, source polychromatique (b). Holographie spectro-spatiale produite par des
champs dépendant du temps (c).
En général la localité ne se manifeste pas dans l’espace des fréquences temporelles. Par
exemple, à condition de satisfaire la condition d’accord de phase, on peut fort bien relire à
l’aide d’un laser hélium-néon un hologramme gravé par le faisceau vert d’un laser à argon
ionisé, I1 existe pourtant des matériaux photosensibles où la propriété de localité se rencontre
également dans l’espace des fréquences temporelles. Dans un tel matériau sélectif en
J.-L. Le Gouët
enregistrement sélectif en longueur d’onde. Dans le paragraphe 4 sont discutées des
applications où des hologrammes monochromatiques sont enregistrés à différentes longueurs
d’onde. La dimension temporelle est introduite dans le paragraphe 5 et les potentialités en
termes de traitement optique spectro-temporel sont présentées dans le paragraphe 6.
Nous laisserons de côté la propriété de sélectivité de Bragg qui, dans le cas de
l’holographie en volume, permet de réaliser une certaine discrimination spectrale [I]. Celle-ci
repose sur un filtrage en longueur d’onde interférentiel lié à l’épaisseur du réseau enregistré
dans le matériau photosensible.
2. ENREGISTREMENT DU CHAMP
Lors de l’enregistrement d’un hologramme conventionnel, un point r d’un matériau
photosensible est éclairé par les champs monochromatiques objet et référence a(r) et b(r). La
gravure effectuée en ce point est proportionnelle au produit a(r>b*(r). Le signal émis par ce
point, lorsqu’il est interrogé par un champ de lecture c(r), est proportionnel à a(r)b*(r)c(r)
(figure 1.a). Cette expression reflète le caractère local de l’émission, dans l’espace des
positions : le signal émis au point rest fonction de l’enregistrement effectué en ce point.
Figure 1 : Holographie conventionnelle, source monochromatique (a). Holographie spectro-spatiale dans un
matériau sélectif en fréquence, source polychromatique (b). Holographie spectro-spatiale produite par des
champs dépendant du temps (c).
En général la localité ne se manifeste pas dans l’espace des fréquences temporelles. Par
exemple, à condition de satisfaire la condition d’accord de phase, on peut fort bien relire à
l’aide d’un laser hélium-néon un hologramme gravé par le faisceau vert d’un laser à argon
ionisé, I1 existe pourtant des matériaux photosensibles où la propriété de localité se rencontre
également dans l’espace des fréquences temporelles. Dans un tel matériau sélectif en